Словарь (стр. 9 )

•, Основы ускорительной техники, М., 1975.

.

ПЕРЕКЛЮЧЕНИЯ ЭФФЕКТ, скач­кообразный и обратимый переход полу­проводника из высокоомного состояния в низкоомное под действием электрич.

поля Е, превышающего пороговое Eп=104—106 В/см. П. э. наблюда­ются в однородных ПП с S-образной вольтамперной характеристикой. При подаче на ПП прямоуг. импульса напряжения Uп, создающего электрич. поле, переход в низкоомное состоя­ние начинается через время τ~10-6—10-8 с (время задержки), к-рое тем меньше, чем больше перенапряжение (U-Uп). Время самого скачка ~10-10 с. П. э. наз. моностаби­льным, если для поддержания низкоомного состояния необходимо не­прерывно пропускать через ПП доста­точно большой ток, и бистабильным (с памятью), если низкоомное состояние после отключения постоян­ного напряжения легко восстанавли­вается при пропускании через ПП короткого и мощного импульса тока. П. э. ярко выражен у аморфных полупроводников, в частности у стек­лообразных (к к-рым относятся при­ведённые хар-ки), хотя наблюдается и у нек-рых кристаллич. полупровод­ников. В массивных слоях стёкол толщиной > 10 мкм П. э. обусловлен джоулевым разогревом. В тонких плён­ках природа П. э. обычно объясняется электротепловой неустойчивостью. В низкоомном состоянии ток течёт в узком канале (шнуре). «Запоминание» при бистабильном П. э. обусловлено кристаллизацией стекла в токовом шнуре, а в нек-рых случаях — проник­новением атомов металла (с электро­дов) в ПП. Наибольшее применение находит бистабильный П. э. для создания элементов памяти. Моноста­бильный П. э. используется гл. обр. в логич. схемах. Перспективность использования П. э. в стёклах свя­зана с их радиац. стойкостью.

• Электронные процессы в некристаллических веществах, пер. с англ., М., 1974; , , Явления электрической неустойчивости (переключе­ние) в стеклообразных полупроводниках, «Зарубежная радиоэлектроника», 1976, № 9, с. 68.

, .

ПЕРЕКРЕСТНАЯ СИММЕТРИЯ (кроссинг-симметрия), в квантовой те­ории поля (КТП) особая симметрия, связывающая амплитуду рождения к.-л. ч-цы с амплитудой поглоще­ния соответствующей античастицы. В основе П. с. лежат два положения: 1) инвариантность ур-ний КТП отно­сительно преобразований СРТ, т. е. относительно замены ч-цы на антича­стицу с противоположным по знаку импульсом и энергией (см. Теорема СРТ); 2) аналитич. св-ва амплитуд; амплитуда любого процесса явл. аналитич. ф-цией переменных sij=оiоj-pipj, где оi(оj) и pi(pj) — энергия и импульс ч-цы i(j). П. с. означает, напр., что три процесса: a+b→c+d (I), a+d~→c+b~ (II), a+c~→b~+d (III) описываются одной и той же аналитич. ф-цией переменных sab, sac и sad, но в разных областях их изменения. Так, если ч-цы а и с — γ-кванты,

a b и d — эл-ны, то процессами I, II, III в соответствующих областях. будут: γ+e-→γ+e-,γ+е+→γ+е+ — Комптона эффект на эл-не и позитроне; γ+γ→е++е - — рожде­ние фотонами пары электрон-позитрон (или е++е - →γ+γ — её двухфотонная аннигиляция).

П. с. явл. неотъемлемой составной частью метода дисперсионных соот­ношений и Редже полюсов метода.

.

ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЕ, изменение направления намагниченности ферро - или ферримагнитного образца на про­тивоположное под действием внешнего магн. поля (подробнее см. Гистерезис, Намагничивание).

ПЕРЕМЕННЫЙ ТОК, в широком смысле электрический ток, изменяю­щийся во времени. П. т. создаётся перем. напряжением. В технике обычно под П. т. понимают периодич, ток, в к-ром средние за период значе­ния силы тока и напряжения равны нулю. т. наз. наи­меньший промежуток времени (в с), через к-рый значения силы тока (и напряжения) повторяются (рис. 1). Важной хар-кой П. т. явл. его частота

Рис. 1. График периодич. перем. то­ка i(t).

f — число периодов в 1 с: f=1/T. В СССР стандартная техн. частота f=50 Гц.

Для передачи и распределения элек­трич. энергии преим. используется П. т. (благодаря простоте трансфор­мации его напряжения почти без по­терь мощности). П. т. может быть выпрямлен, напр. ПП выпрямителем, а затем с помощью ПП инверторов преобразован вновь в П. т. другой, регулируемой частоты; это создаёт возможность использовать простые и дешёвые двигатели П. т. (асинхрон­ные и синхронные) для электроприво­дов, требующих плавного регулиро­вания скорости. Генераторы и дви­гатели П. т. по сравнению с машинами постоянного тока при равной мощно­сти проще по устройству, дешевле и надёжнее.

Для хар-ки силы П. т. за основу принято сопоставление ср. теплового действия П. т. с тепловым действием пост. тока соответствующей силы. Полученное таким путём значение си­лы I П. т. наз. действующим (или эффективным) значением, математически представляющим сред­неквадратичное за период значение силы тока. Аналогично определяется и действующее значение напряжения U П. т. Амперметры и вольтметры

525

П. т. измеряют именно действующие значения тока и напряжения.

В простейшем и наиб. важном слу­чае мгновенное значение силы i П. т. меняется во времени t по синусоидаль­ному закону: i=Imsin(ωt+α), где Im— амплитуда тока, ω=2πf — его круго­вая частота, α — нач. фаза. Синусо­идальный (гармонический) ток созда­ётся синусоидальным напряжением u той же частоты: u=Umsin(ωt+β),

Рис. 2. Графики напряжения u и тока i в цепи перем. тока при сдвиге фаз φ.

где Um— амплитуда напряжения, β— нач. фаза (рис. 2). Действующие зна­чения такого П. т. равны: I=Im√2≈0,707 1m, U=Uт/√2≈0,707Um. Для синусоидальных токов, удовлет­воряющих условиям квазистационар­ности (см. Квазистационарный ток; в дальнейшем будут рассматриваться только такие токи), справедлив Ома закон (закон Ома в дифф. форме спра­ведлив и для неквазистационарных токов в линейных цепях). Из-за нали­чия в цепи П. т. индуктивности L или (и) ёмкости С между током i и напряжением и в общем случае возни­кает сдвиг фаз φ=β-α, зависящий от параметров цепи (r, L, С, где r — активное сопротивление) и частоты ω.

Рис. 3. Схема цепи и графики напряжения и u тока i в цепи, содержащей только актив­ное сопротивление r.

Вследствие сдвига фаз ср. мощность Р. П. т., измеряемая ваттметром, меньше произведения действующих значений тока и напряжения: Р=IUcosφ.

В цепи, не содержащей ни индуктив­ности, ни ёмкости, ток совпадает по фазе с напряжением (рис. 3). Закон Ома для действующих значений этой цепи имеет такую же форму, как и для цепи пост. тока: I=U/r. Актив­ное сопротивление цепи r определя­ется по активной мощности Р, затра­чиваемой в цепи: r=Р/I2.

При наличии в цепи индуктивности L П. т. индуцирует в ней эдс самоин­дукции eL=-Ldi/dt=-ωLImX

Xcos(ωt+α)=ωLImsin(ωt+α-π/2). Эдс самоиндукции противодействует изменению тока, и в цепи, содержащей только индуктивность, ток отстаёт по фазе от напряжения на четверть пе­риода, т. е. φ=π/2 (рис. 4). Дейст­вующее значение eL равно: оL=IωL=IxL, где xL=ωL — индуктивное сопротивление цепи. Закон Ома для такой цепи имеет вид: I=u/xl=U/ωL.

Рис. 4. Схема цепи и графики напряжения u и тока i в цепи, содержащей только ин­дуктивность L.

При напряжении и на конденсаторе ёмкости С заряд на его обкладках будет равен q=Cu. Периодические изменения и вызывают периодическое изменение q, и возникает ёмкостный ток:

i=dq/dt=C•du/dt=ωCUmXcos(ωt+β)=ωCUmsin(ωt+β+π/2). Т. о., синусоидальный П. т., прохо­дящий через ёмкость, опережает по фазе напряжение на её зажимах на четверть периода, т. е. φ=-π/2 (рис. 5). Эфф. значения в такой цепи связаны соотношением I=ωCU=U/xc, где xс=1/ωС — ё м к о с т н о е сопротивление цепи.

Если цепь П. т. состоит из последо­вательно соединённых r, L и С, то её п о л н о е сопротивление равно: z=√(r2+x2), где х=xl-xc=ωL — -1/ωС — реактивное сопро­тивление цепи П. т. Соответственно